Поляризация штарковских состояний атомов и методы поляризационной спектроскопии плазмы в электрическом поле тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

РГб ол

2 2 1905

На правах рукописи

Дэшсиц Владимир Петрович

ПОЛЯРИЗАЦИЯ ВГГАРКОВСКИХ СОСТОЯНИЙ АТОШВ И МЕТОДЫ ПОЛЯРИЗАЦИОННОЙ СПЕКТРОСКОПИИ ПЛАЗМЫ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ

01.04.03 - оптика

АВТОРЕФЕРАТ диссертация на соисканко ученой степени доктора фйэнко-катематачвоких наук

Томск - 1933

Работа выполнена в Томском государственном университете

Офацнальннэ оппоненты:

доктор фдаико-натематпчоских наук, главный научный сотрудник Бохан П. А.

доктор фнзико-иатеиатическкх наук, профессор Тарасенко В.Ф. доктор $азию-ыатеиатических наук, профессор Эш В. Я.

Ведуаая организация:

С. -Петербургский государствешша институт точной механики в оптики (Технический университет)

Эащгга состоится ■" № " 19Ш г. "

чао

на

засеявши диссертационного совета Д 063.53.02 при Томском государственном университете ( 634050, г.Тодак, пр. Ленина, 38)

С диссертацией дазко ознакошггьсд в Научной йкЗлиотеко Тонкого госунзверсатата

Автореферат разослав 1ШЗ г.

Учэика секретарь „

внссертЕОшавого совета, Пойзнер БЛ1.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Влияние внешних полей на квантовые системы является предметом постоянных теоретических и экспериментальных исследований в течение многих лет. Такой устойчивый интерес обусловлен естественным существованием природных а техногенных объектов, где протекание физико-химических процессов происходит на фоне электромагнитных полей: газовые разряды в атмосфере, эволюционные процессы в астрофизических телах, установки для термоядерного синтеза, ускорители и лазерные системы. Взаимодействие атомов о внешними полями приводит к изменение констант радиационных и столкновительных процессов (сипы осцилляторов, времена кизни уровней, сечения и скорости столкновительных переходов и химических реакций), а следовательно к изменению физике- химических свойств атомов.

В настоящее время актуальность исследований поведения атомов во внешних Полях возрастает в связи с наличием мощных вычислительных систем и современным техническим оснанением экспериментальных комплексов, которые позволяют изучать механизм воздействия поля на атомы в очень широком интервале напряу.еиностей, от уровня полей масштаба сверхтонкой структуры до значений, превышающих внутриатошше поля.

Влияние электрического поля на энергетическуп структуру атомов было открыто Штарком в 1913 г. Начавшиеся сразу после создания квантовой механики исследования, «Зыли посвящены изучение энергетической структуры и вероятностей переходов в статическое поле на простых атомах: водороде и гелии. Анализ розулътатоэ этих "исследований показал, что эффект Штарка зклязчаот в себя цолкЗ

комплекс явлений .происходящих с атомом в электрическом поле и имесвуис фундаментальное значение для физики атома. Последующие теоретические и экспериментальные исследования, основанные на квантовомеханической теории многоэлектронных систем и прецизионных экспериментальных методах способствовали созданию строгой теории статического к динамического эффекта Штарка, имепщей самые широкие приложения в физике плазмы и лазерной физике. Подводя итог этому периоду развития в изучении этого явления, можно сказать, что эффект Штарка является основой .для развития фундаментальных исследований в теории взаимодействия атомов с внешними полями. •

Начиная с 60 гг. в физике атома стали развиваться новые направления, связанные с изучением поляризационных явлений в плазме. Как известно,' причиной поляризация атомных состояний в плазме являются анизотропные процессы накачки и релаксации, а также внешние поля.

Эффективным методом исследования поляризованных систем и является поляризационная спектроскопия, которая основана на измерении поляризационных и угловых характеристик излучения атомов, дающих 'детальную информацию о заселенностях магнитных■ подуровней и когерентности состояний атомов. Развитие теоретических методов в решении пряшх .я обратных спектроскопических задач, использование их для 'интерпретации аффектов различных анизотропных процессов на излучение плазмы привело к тому, что в настоящее'врем поляризационная спектроскопия представляет собой комплекс современных и эффективных методов исследования плазма.

Однако,'ряд ватных научных проблем в поляризационной .спект-

юскошга , связанных с влиянием поля на механизм анизотропных :толкновительных и излучательных процессов, но был решен.

Каи ухе указывалось нами, электрическое поле является одним аз механизмов поляризации состояний атомов. Электрическое поле всегда присутствует в плазме. Оно создается внешними источниками, распределением объемного заряда внутри плазмы, пучками заряженных частиц, проходящих через плазму. Величина электрического поля в определенных участках плазмы лабораторных и технологических устройств может достигать десятков кВ/см, что сравнимо по порядку величины с напряхенностьс внутриатомных полей.

Такие поля могут производить существенные изменения. в структуре атомов, а следовательно я в их физико-химических свойствах, обусловленных изменением радиационных и столхновителышх констант. • ■

Теоретические и экспериментальные исследования влияния поля на излучение атомов, проведенные нами показали, что электрическое поле значительно изменяет угловые и поляризационные свойства нз-ния, что является признаком поляризации атомных состояний, даге в отсутствие других анизотропных процессов.

При наличии анизотропных процессов, протекавших в поле, их механизм может измениться. Электрическое поле, действуя на радиационные и столкновительные процессы, мог.от усиливать или уменьшать эффект поляризация состояний атомов, как непосредственно, так и через, изменение механизма этих процессов, А следовательно излучение штарковскнх состояний букет отличаться от излучения поляризованных состояний невозмущенного атома.

Тем не менее, к началу наших работ по эффекту Штарка отсут-

стьовали систематические исследования о влиянии электрического поля на амплитуды радиационных в столкновительных процессов. В задачах кинетики частиц в электрической поле принималось во внимание лишь изменение кинетических свойств заряженных частиц, приводящее к изменение юс функции распределения. Аналогична« концепция заложена и в методах поляризационной диагностики плазмы, где электрическое поле являлось лишь причиной направленного дрейфа заряженных частиц.

Все вышесказанное приводит к выводу о необходимости пересмотра всей системы концепций поляризационной спектроскопии плазмы в электрическом поле в применения ее ыетодов к задачам диагностики,

В связи с этим цель данной работы состояла в решении следующих основных задач:

1. Проведение теоретических исследований о влиянии электрического поля на радиационные в электрон-атомные столхновителыше процессы, выяснение основных закономерностей я особенностей в ые--каштана этого явления.

2. Разработка ыетодов расчета дифференциальных сечений радиационных я электрон- атомных столкновительных процессов.

3. Создание методов и средств поляризационной спектросхопгзд штарзсовскнх состояний атомов.

4. Разработка методов и средств поляризационной диагностики плазма в электрическом воле.

Основные метода исследования:

Методы теоретического Есследовашм влияния электрического поля ва амплитуды радиационных и столкновительных процессов основаны ва общепринятой квантово-мехашческоа рассмотрении про-

цессов излучения атомов, квантовой теории рассеяния"и квантовой теории релаксации во внешних полях. Экспериментальные исследования основаны на методах спектроскопии высокого временного разрешения.

Научные положения, выносимые на защиту:

1. Анизотропия и поляризация излучения, интегрального по контуру линии, обусловлена выстраиванием состояний атома в электрическом поле.

2. Появление в излучении атома мультипольных переходов смешанной четности возможно только в сильных электрических полях.

3. Амплитуда неупругого рассеяния электрона на атоме в электрическом поле в отличие от амплитуды рассеяния на изолированном атоме зависит от наведенного полем дипольного момента атома и фактора искажения движения рассеянного электрона потенциалом возмущенного атома.

4. Интенсивность излучения атомов в электрическом поле определяется как диагональными, так и недиагональншш по квантовому числу 1 поляризационными тензорами.

5. В электрическом поле увеличение интервала а изменении рангов поляризационных тензоров, определявших интенсивность спектральных линий и появление-новых переходов, отсутствувдкх в излучения изолированного атома обусловливают более широкие возможности поляризационной спектроскопии.

6. Зависимость степени линейной поляризации излучения дипо-льяо-разрешенных и дипольно-запреаенных переходов-от напряженности поля определяет диагностику электрического поля в плазиэ.

7. В электрическом пола для диагностики функции распределе-

г

аия электронов достаточно измерения степени линейной поляризации излучения .

Научная новизна работы характеризуется рядом впервые выполненных теоретических и экспериментальных исследований и впервые полученных на зтой основе результатов, наиболее существенные из которых заключался в следующем:

Проведено теоретическое исследование мультиюльных переходов атомов и поведения их в электрическом поле.

Предложен метод расчета дифференциальных сечений электрон-атомных столкновений в электрическом поло.

Разработана теоретическая модель радиационных и столкнови-теяьиых процессов в электрическом поле.

Предложен математический аппарат для описания излучения штарковских состояний атомов.

Предложена методы поляризационной диагностики плазмы для определения напряженности электрического поля, степени поляризации штарховских состояний, функции распределения электронов.

Разработан и создан высокоскоростной, автоматизированный ; спектрополярикетр для измерения поляризационных: характеристик излучения плазш импульсных разрядов, работавщхй в режиме Real-tine.

Впервые, экспериментально, -с использованием разработанных методов поляризационной спектроскопии, проведена диагностика распределения ' электрического поля и функции распределения электронов вдоль ускорявшего npouesyrea высоковольтного импульсного плаз нешго-пучкоаого разряда.

Достоверность результатов работы подтверждается следую щш:

Теоретические расчеты матричных элементов операторов радиационных и столкновительных переходов атомов, выполнены с использованием современных квантово-механических методов расчета: методов неприводимых тензорных операторов, метода Хартри-Фока и метода диагонализадии матрицы энергии. Для возбужденных состояний атомов инертных газов, на которых проводились расчеты, эти методы дают погрешность в определении волновой функции не более 3%.

Измерения относительных интенсивностей линий и степени их линейной поляризации проводились на спектрополяриметре методом счета фотонов. Статистическое накопление оптического сигнала составляло 200-600 тыс. импульсов. Обработка экспериментальных данных проводилась и использованием методов и. программ корреляционного и регрессионного анализа. Таким образом экспериментальные данные по степени линейной поляризации имели погрешность 5 \'л .

Результаты определения величины напряженности электрического поля в плазме методом поляризационной спектроскопии сравнивались с данными, вычисленными из измерений штарковскйх расцеплений спектральных линий и отличаются от них не более 8'/..

Результаты вычисления параметров функции распределения электронов в плазменно-пучковом разряде в гелии методом поляризационной спектроскопии сравнивались с данными статистического моделирования. Величины средних энергий и энергий пучка отличаются не более 3%.

Научная значимость результатов работы заключается в следующей:

Создан единый подход к изучению радиационных и столкнови-

тельных процессов атомов- в. электрическом поле, позволявший описать влияние поля на механизмы этих процессов и определить поляризационные и угловые характеристики излучения плазмы.

Методы расчета дифференциальных сечений рассеяния электронов на атоме дают вклад в развитие теории рассеяния частиц во внешних полях.

•Разработанные методы поляризационной спектроскопии атомов в электрическом поле расширяют возможности спектроскопических методов исследования структуры атомов и их физико-химических свойств.

Научная значимость работы подтверждается включением на конкурсной основе проектов автора в научные программы Госкомитета по высшей школе "фундаментальные проблемы физической оптики". Российского центра лазерной физики "Физика лазеров и лазерные системы" и присуждением ему гранта Всероссийского Конкурсного центра при Санкт-Петербургском университете.

Работа по теме диссертации была включена в программу ГКНТ "Создание и производство лазерной техники для народного хозяйства" Сраздел 03.02.). Она являлась частью НИР согласно постановлениям ГКНГ И АН СССР 15373/137 от 10.11.85 г. (программа 0.72.04, раздел 05,1153 к 1284 от 04.08.87 г.

Практическая значимость работы заключается в следующем:

Разработанные метода поляризационной спектроскопии легат в озксае диагностических комплексов для исследования плазка. Результаты работы, созданного наги спгктрополяринэтра, доказывают 8§$32явшост!> ЕсследованиА ва таких комплексах.

Походи поляризационной спектроскопии являются бесконтактакын и когут быть использованы для диагностики технологической и

космической плазш. В частности, эти методы используется для диагностики параметров плазмы плазыохимического электронно-пучкового реактора по плану проекта в научно-технической программе "Конверсия".

Материалы диссертации используются в секи курсах лекций, читаемых студентам , магистрам и аспирантам физического факультета. 4

. Публикации и апробация раскаты. По теме диссертации опубликована одна монография и 42 научных публикации. Результаты работы докладывались на следующих конференциях:

Всесоюзных конференциях по теории атомов и атомных спектров (Воронеж. 1980; Тбилиси, 1981; Ужгород, 1985; Тбилиси, 1S88; Томск, 1989).Всесоюзных съездах по. спектроскопии (Томск,1983; Киев,1988). Всесоюзных конференциях "Инверсная заселенность и генерация на переходах атомов и молекул" (Томск, 1986; 1992). Международной конференции по когерентной я нелинейной оптике (Минск, 1988). Всесоюзном семинаре "Процессы ионизации с участием возбужденных атомйв" (Ленинград, 1988). Всесоюзной конференции по электрон-атомным столкновениям (Ужгород, 1988). Всесоюзных семинарах по атомной спектроскопии (Ростов-Великий, 1990; Черноголовка 1SS2; 1993). XXIII Европейской конференции EGAS (Торун, 1991). IY Европейской конференции по атомной и молекулярной физике (Рига, 1992). Международной конференции "Импульсные лазеры на переходах атомов а молекул" (Томск, 199S).

Структура и объем работы. Диссертация состоит из пяти глав общем объемом 242 стр. и содержит 38 рисунков, 9 таблиц и 260 наименований в списке литературы.

Материалы диссертации отражают яичный вклад автора в решае-

[

мус проблему. Практически все опубликованные работы выполнены по инициативе и под руководством диссертанта. Работа выполнялась в соавторстве с сотрудниками, аспирантами, соискателями и студентами Томского госуниверситета и других вузов и организаций. Личный вклад автора заключается в постановке задачи и теоретическом решении основных вопросов.! по теме диссертации. Автор непосредственно участвовал в выполнении теоретических расчетов, планировании и постановке экспериментальных исследований.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ Во введении обсуждается современное состояние решаемой проблемы, ее актуальность. Определяется роль, место и значимость данной работы в рассматриваемой проблеме. Формулируются цели работы и защищаемые положения, дается краткий обзор структуры диссертации.

В первой главе рассматривается задача о влиянии электрического поля на радиационные процессы в электрическом поле.

Известно, что интенсивность излучения фотона с импульсом к и вектором поляризации е^ при переходе атома ыеаду уровнями, характеризуемыми угловыми моментами Л и Ло, определяется формулой:

- 2 Рп'и <^М0|СехТ)иМ<><:М|Се!,Т)+иоМо> , С1>

м'м М0

где РН'И- - матрица плотности состояний для уровня ,1; ¡о~

"разиерная константа; Т - оператор радиационного перехода

"кг.)

Т«2рге ^ . С2)

i

Матрица плотности рт< - определяется процессам! заселения состояний верхнего уровня. Если определять рт~ как вероятность заселения состояний |М>, тогда (1) имеет смысл Вероятности радиационного перехода .

В случае изотропной накачки рт " (ЗJ +13, так называемый

случай статистического заселения состояний. Тогда С1) преврааа-

/

ется в обычную формулу для интенсивности спектральной линии, соответствующей переходу Л - ,1о .

'«•V - А« • С3)

о о

где М, - заселенность уровня У, - вероятность радиационного

о

перехода } - Очевидно, что в этом случае не зависит от

О

поляризации и направления излучения фотона.

8 отличие от излучения изолированных атомов излучение штарковских состояний обладает рядом особенностей.

Электрическое попе частично снимает вырождение по проекциям углового момента М , в результате чего уровень расщепляется на подуровни, энергия которых зависит от |М|. Это приводит, соответственно, к расщеплению спектральной линии для перехода С ЛИ -3 М ) на компоненты.

о о

Излучение линий с совокупности штарковских компонент, принадлежащих уровню 3, является анизотропным и поляризованным.

Причиной изменения характеристик излучения штарковских состояний является изменение волновых функций атома в поле. Волновая функция штарковского состояния в разложении по базису состояний изолированного атома имеет вид

ФСК) = ^ *С/М),. С4)

Суммирование по J означает суммирование по всем квантовым числам, характеризуюешм состояние изолированного атома.. Таким образом из интегралов движения пространственной симметрии атома сохраняется только проекция углового момента на направление поля Это приводит к нарушению правил отбора для радиационных переходов к появлению эаиреаенных переходов ,интенсивность которых составляет |С_;«(Ю|а от соответствующего разрешенного перехода. № формулы (4) следует, что наиболее интенсивники среди них являются дкпольно-залрецешше линии. Если разделить экспоненту в операторе Т в ряд до первого порядка по (као), то для вероятности перехода мзеду штарковскимн состояниями 1М> и |Мо> с излучением фотона в телесный угол «Ю получим формулу

<«ХСН = {кМ|Сех<к)ЕП|Но>|3+ КН|(ехСк)Е2)|Мо>|*+

|Мо>|а +2йе[<М|(ехСк)Е13 |Мо>*<М|Сех(к)Е2) |Мо> + ■ + <М|(ех(кШ) |Мо>*<М|(е^Ск)Н1) |Мо> +

+ <М|Сех(к)Н1)|Мо>в<М|СехСк)Ег)|Мо>]] , (5)

где первые три слагаемых описывают электрическое дипольное (£1), электрическое квадрупольное (£2) и шлштно-дипольноо Ш) излучение атома, а остальные слагаемые соответствуют интерференции цультаполъвых моментов типа ШхЕ2), С£1хН1) и СМ1х£2), причем перзыэ два интерференционных слагаемых описывают переходы сызкшной четкости , которые отсутствуют в спектре изолированного атома.

Рассмотрим влияние электрического поля на утловые и поляризационные характеристики дипольного излучения, которое вносит определяващЯ вклад в спектр атома в оптической области. Обозначим сМцСк) и сМ^Ск) - вероятности переходов с совокупности штарковс-ких состояний, принадлежат« уровню 3, соответствующих излучению фотона с вектором поляризации вц, лежащим в плоскости векторов импульса фотона к и напряженности электрического поля Р. и вектором поляризации ех , перпендикулярным этой плоскости. Тогда

сМ®ш = { - С05ВЭ | ,С6)

3

• сй£Ск) = — Vе 0? ей , (7)

8я

где VIIе- интегральная вероятность перехода, а коэффициенты анизо-излучения выражаются формулами

I |<М|2гл СС«'»)л|Мв>|-

КМ J

= -2-=- .С8)

2 2 юч2'4 сс«»»)л^>г

ММ Ч=о , -I 1

0.3 I 1

^ мм 1

= -2- . (9)

I 1 1<М|2гл СС»')л|Мв>|«

В случае изолированного атома легко показать, что /3^ * * 1/3 и излучение атома будет изотропным. В электрическом поле коэффициенты анизотропии излучения .зависят от напряженности поля .

Согласно их определению, 0 5 /Э^ < 0.5, ^а 0 < /Зц 5 1. Экстремальное излучение атома будет наблюдаться в двух направлениях: пер-_ пендикулярно полю и параллельно полю', а вид экстремума С максимум или минимум) зависит от соотношения между коэффициентами анизотропии. При /3^ > /Зу максимальное излучение будет в направлении д =0 и наоборот, при /3^ < щ - в направлении в = к/2. В предельных случаях С/3® =0, /Зу = 1 или /3^ = 0.5 , <3| = 0) анизотропия излучения будет максимальной.

Эта закономерности в- поведении коэффициентов анизотропии подтверждаются расчетом /3^ и /3^ для ряда переходов с уровней 5р"8и 5р°9р - конфигураций на уровни 5р°6р в атоме ксенона В табл.1 приведены значения коэффициентов анизотропии, соответствующие трем значениям напряженности поля 20, 40 и 60 кВ/см.

Как видно из таблицы, для дипольно-разрешенных линий в"области слабых полей /3^ и /Зд незначительно отличаются от 1/3.

Для ряда переходов /3^ и /Зц достигают своих максимальных зна-- чекий, что приводит к суаественным изменениям в угловом распределении и поляризации излучения.

Перераспределение интенсивности дипольного. излучения по спектру будет зависеть от интенсивности диполько-запрещенных переходов. Проведенные расчеты показали, что в сильных электрических полях амплитуда вероятностей этих переходов сравнима по величине с вероятностями дипольно-разрешенных переходов, Это иллюстрируется рис.1, на котором приведены результаты расчетов интегральных вероятностей переходов ■ и экспериментальные данные по интенсивностяы соответствующих линий для атома гелия в интервала напряаеккостеа поля 0-160 квлгм.

Таблица 1.

Коэффициенты анизотропии излучения для переходов в атоме ксенона

Верхний Нижний уровень

уровень ЧН0 Ч-Н ч-н Ч-Иг

чн Ч 0 0 0 0 0 0 0. 33 ' 0.35 0.26 0.34 0. 28 0.49 0.35 0.36 0.36 0.30 0.27 0.27 0.34 0.38 0.43 0.32 0.27 0.15 0.31 0.31 0.26 0.37 0.38 0.48

ч-н Я { 0.34 0 0 0.33 1 1 0.33 0.5 0.5 0. 33 0 0 0.33 0.5 0.5 0.33 0 0 0.34 0.35 0.47 0. 31 0.27 0.05 0 0.24 0.24 0 0.5Э-0.51

чн Ч 0 0 0 . 0 0 0 0 0.36 0.39 0 0.29 0.22 0 0.26 0.16 0 0.47 0.68 0 0.5 0.5 0 0 0 0.25 0.23 0.25 0.49 0.52 0.55

ч-н ■ч я { 0.29 0.23 0.20 0. 43 . 0.53 0.60 0.5 0.5 0.5 0 0 0 0 0 0.5 0 0 0 0 0 0 1 1 1 • 0.5 0.5 0.5 0 0 0

ч-н 0 0 0.5 0 0 0 0.25 0.20 0.22 0.5 0.58 0.55 0.33 0.40 0.40 0.33 0.20 0:20 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0 0

Рассмотрим вклад в излучение от мультипольных переходов смешанной четности. На фоне сильных ди-польно-разрешенных переходов эти переходы незаметны. Однако если рассматривать дипольно- запрещенные переходы, появляющиеся только в поле, этот вклад может быть значительным, причем основную роль здесь будут играть интерференционные члены. Действительно, из формулы (5) следует, что вероятность запрещенного дипольного перехода пропорциональна |£^СЮ|а, где Л - уровень, с которого возможен сильный дипольно- разрешенный переход. С другой стороны величина (Е1х£2) и С £1хШ интерференционных слагаемых пропорциональна СуСМХЛа 3 и а С^СЮ, соответственно, где а-постоянная тонкой структуры.

' Следовательно, при определенных напряженностях поля вклад интерференционных слагаемых в излучении дипольно-запрещенных переходов может быть значительным.

Проведенные расчеты показали, что для запрещенных переходов в атоме гелия вклад интерференционного (£1х£2)-перехода в интервале вапряжеяностей поля 0-40 кВ/см составляет десятки процентов. На рис. 2 в относительных единицах приводятся угловые распределе-

Рис. 1. Интенсивности ^спектральных линий С»««} Сххх 3 и соответствующие им вероятности переходов (•••) в зависимости от напряженности поля: 1 - С 53Р-23Р); 2-С 4* Г> -21 Р); 3-С4' £Ъ 2'Р) ; 4-С415-г' Р); 5-С510-2' РЭ.

ния вероятностей переходов для дипольного излучения (Оц ,DX) и с учетом интерференционного слагаемого типа (£1х£2) С/?ц , для перехода 5* в - 21Р. Учет интерференции приводит к тому, что на данном переходе в направлении поля атом излучает меньше, чем против поля.

Теоретический анализ мультипо-льного излучения атомов в электрическом поле показал, что наибольший вклад в перераспределение излучения по спектру вносят диполь-

Рис. 2. Угловая зависимость вероятности перехода 5' Б - 2' Р.

но-разрешенные и дипольно-з апреаенные переходы.

Интегральное по контуру линии излучение в электрическом поле оказывается поляризованным и анизотропным, даже в отсутствие других анизотропных механизмов заселения. Это связано с изменением величин дипольных моментов переходов, ориентированных перпендикулярно и параллельно поло.

Изменение вероятностей переходов в электрическом поле, появление в спектре излучения новых дипольно- запрещенных переходе и переходов смешанной четности может приводить к значительным изменениям в радиационной кинетике плазмы.

Во второй главе рассматривается влияние поля да электрон-атомные столкновения.

>

Теоретическая модель электрон-атомных столкновений в электрическом поле основывается на одновременном учете влияния поля на атом и рассеивающийся электрон.

Механизм влияния электрического поля на атомы заключается в поляризации атомных состояний. Изменение кинетических свойств электрона, как показывают оценки, главным образом происходит на расстояниях г больших радиуса действия потенциала рассеяния го и обусловлено потенциалом наведенного полем дипольного момента атома и{- аеСгП/г1, где а - дипольная поляризуемость. Этот потенциал на расстояниях г £ го преобладает над поляризационный потенциалом а2г/г*, который обычно учитывается в рассеянии на изо» лированном атоме, однако он меньше, чем центробежная часть га-шльтокиака свободного движения. Следовательно, изменение кинетических свойств налетающего электрона можно учесть как искажение, в рамках теории возмущений.

Эта модель была положена в основу метода расчета дифференциальных сечений электрок-атошого рассеяния.

В результате последовательного теоретического рассмотрения была получена формула для дифференциального сечения возбуждения атома электроном

асг к •

. -Е£_ * !{• ¡= (1 + 2 Ке т) СП) , СЮ)

60 !с ® • п п

гдо Г * - агашитуда перехода атома п *» и, вычисленная в базксэ гьд

иггарховскях фун:;циЛ С 2) и Т?ДСЮ- фактор искажения, вычисляемый по формуле

„ г -1Ск' г) „1кпг

„ (Г) = - е -1 \1А Сг) 2-- бг - СИ)

о ,

Здесь V* (г) - матричный элемент оператора рассеяния, также вычисляемый со штарковскими функциям;!. Оценки т)СП для состояний с поляризуемость» а ~ 10э с', Сао~ боровский радиус), энергией налетающего электрона ~ 1 - 10 эВ и напряженностью электрического поля ~ 10 - 100 кВ/см дают значение п * 0.01 - 0.1.

Проведенные расчеты факторов искажения подтверждают этот вывод. На рис.3 представлены результаты вычислений факторов искажения амплитуды возбуждения уровней 4й, 5с£ и 4/ из основного состояния для атома гелия. Результаты приведены для трех значений к рассеянного электрона при к„1< Г. Цифрами на рисунках обозначены значения магнитного квантового числа М, а греческим буквам -кривые,, относящиеся к определенным значениям импульса рассеянного электрона. Анализ этих данных показыгает, что наибольшее влияние поля происходит в интервале энергий электрона, соответствующсх порогу возбуждения.

Рис.3. Зависимость коэффициента искажения от напряженности поля для состояний атома гелия. Са)-4'.ВСа: к =0.224; Я: к =0.523;

• п 1 га

Г- к =0.823); Сб)-5'0(а: -к =0.228; /3: к =0.501; у. к=0.774);

' т и ' 1 т ''и,

Св)-4'Я к =0.262).

т .

В отличие от возбуждения для процесса ионизации атома электроном имеется ряд особенностей, обусловленных разным количеством частиц в начальном и конечном каналах рассеяния, находящихся в дискретном и непрерывном спектрах энергий и многочастичностью задачи в конечном канале рассеяния.

В данной работе предложен -метод расчета сечений ионизации атома электроном, основанный на рассмотрении процесса рассеяния в рамках одного и того же гамильтониана ионного остова. В этом случае в начальном и конечном каналах рассеяния имеется по два электрона, отличавшихся состояниями. Использование приближения "замороженного" ионного остова позволило эффективно учесть условия ортогональности волновых функций и представить амплитуду рассеяния как возмущение по межэлектровному взаимодействию.

Амплитуда ионизации выражается формулой:

АпГ ~ Р*- J tf*(г,) <4t"|V|nl'> ^Сг'Э дг' (123

В этой формуле верхние и нижние индексы означают, начальное и конечное состояния налетавшего и атомного электронов, соответственно. Волновая функция рп(г') находится из решения уравнения Иредингера с потенциалом ядра, экранированного ионным остовом. Матричный элемент оператора межэлектронного взаимодействия берется по состояниям атомного электрона. Обмен между налетающим и валентным электронами в формуле С12) можно учесть в рамках данного приближения перестановкой функций и Фч1„ .

Учет влияния поля на' амплитуду ионизации можно провести таким же образом как и для случая возбуждения, тогда

ап!г _ а + %'СР)И Р1')*Сг') <ч1у1п> а-* . (13)

где интеграл вычисляется в базисе штарковских функций, а для коэффициента искажения получаем аналогичную формулу

т^'СП » - . ИН4 I (г)<чГ|У|ч1"> 9-- Л- , (14)

Проведенные оценхи фактора искажения показали, что как и для случая возбуждения максимальное влияние соля наблюдается в припороговых областях энергии налетающего электрона.

Этот метод легко обобщить и на процессы возбуждения состояний атома электроном.

Предложенный в работе метод использовался при вычислении дифференциальных и полных сечений возбуждения и ионизации атома гелия.

На рис. 4 представлены результаты расчета сечений возбуждения 31Р и 41Р -уровней гелия в сравнении с результатами других теоретических методов и экспериментальными данными. Как видно из рис/нка, наши данные херово совпадают с экспериментом и дают более точные значения, чем метод Борна.

Таким образом, теоретические исследования электрон-атомных столкновений в электрическом поле показали, что в области пороговых энергий налетающего электрона происходят значительные изменения в угловых характеристиках и амплитуде неупругого рассеяния электрона на атоме. Это приводит к неравномерному заселению штарковских состояний атома, что вызывает дополнительные изменения в угловых и поляризационных свойствах излучения.

Проведенные расчеты дифференциальных сечений возбуждения и ионизации атома гелия электронами подтверждают этот вывод.

•0.0* 0.0«

2 J . S (,

t, Ry

Рис. 4. Сечения возбуждения уровней 3lP (а) и 41Р (б) атома гелия. 1-расчет методом Борна; 2-расчет Очкура; З-даннкй метод; 4 (0), 5 ( О - эксперимент Moustafa Moussa at al и John, Miller, Lin.

В третьей главе рассмотрены процессы поляризации состояний атомов анизотропными столкновительными и радиационными процессами, происходящими в электрическом поле. Как показано в предыдущих главах, механизм поляризации щтарковских состояний гораздо сложнее, чем в случае изолированного атома. Это обусловлено изменением самих механизмов радиационной и столкновительной накачки в электрическом поле. Изменение амплитуд этих процессов приводит 'к дополнительному перераспределению заселенностей штарковских состояний, а следовательно к дополнительной их поляризации.

В данной главе излагается математический аппарат для описа! ля поляризации состояний и их излучения в электрическом поле, основанный на неприводимом представлении поляризационных тензоров. Поляризационный тензор состояний атома в поле записывается в виде

J'-M' i--

:7(MJC,,CM ) j J, J

-q

p<k,cj',j)=j C-l) -/ (2k+l) С*(МЗС ,(м') i J, J k lp„,„ C15)

4 L , 1 i L M -M -a M M

m M 4

ЪАО

Е. «у

гз

В отличие от поляризационного тензора изолированного атома этот

тензор является функцией напряженности электрического поля.

Обратным преобразованием формулы CIS) легко получить выражение

для матрицы плотности рн>н как функции поляризационных моментов.

С учетом этого выражения из формулы С1) получается формула для

интенсивности излучения атома в электрическом поле как функция

Р'к>CJ'.JD. ч .

Определение р(*'СJ ,J) связано с решением кинетического уравнения. В данной главе дается вывод этого уравнения в электрическом поле. В отличие от случая изолированных атомов, правая часть уравнения, включающая матрицы столкновительной накачки, радиационной-и столкновительной релаксации вычисляется в базисе штаркоЕских функций.

С использованием формализма тензорных операторов получены формулы для интенсивности линий диполыю-разрешенных и дипольно--аапреценных переходов. Проведен теоретический анализ угловых и поляризационных характеристик излучения в зависимости от напряженности электрического поля. Показано, что интенсивность излучения для диг.олыю-разрэценного перехода определяется как диагональными, так и кедиагональнкми поляризационными тензорам!, являющимися функциями напряженности поля. В отличие от диагональных тензоров, ранг которых задается рангом оператора дипольного момента атома и изменяется в пределах 0-2,' интервал-изменения рангов недиагональных тензоров определяется как ¡J-J |£ !< SJ+J . Это приводит к тому, что интенсивность линейно-поляризованного излучения для дипольно-разрешенного перехода выражается через диагональные тензоры р<о1 и р<г> и недиагональные тензоры нечет-

ных рангов. Интенсивность дипольно-запрещенных переходов выражается через диагональные поляризационные тензоры, величина которых зависит от анизотропных процессов накачки и релаксации штарковс-ких состояний. Поведение интенсивностей этих переходов в поле определяется зависимостью коэффициентов разложения С}С М) от Г.

Формулы, полученные в э,той главе," являются основой поляриза- ~ ционной спектроскопии цтарксвсккх состояний.

В четвертой главе рассмотрены принципы поляризационной спектроскопии штарковских состояний и применение ее к задачам диагностики анизотропных параметров плазмы.

Из формул для интенсивности излучения следует, что вклад поля в степень линейной поляризации излучения атома определяется недиагональными тензорами нечетных рангов. Следовательно в отсутствие других анизотропных столкновительных и радиационных процессов, излучение будет линейно поляризованным благодаря наличию электрического поля, а степень линейной поляризации будет зависеть от напряженности поля. В общем случае, когда присутствуют анизотропные процессы заселения штарковских -состояний степень линейной поляризации выражается формулой

Р = Ро Р, , (16)

где Р - степень линейной поляризации излучения, благодаря только-налич1.л анизотропных процессов, а Р - вклад поля. Из формулы (16) следует, что в зависимости от знака Р , который зависит от ■ квантовых характеристик состояний, электрическое поле может усиливать или уменьшать эффект анизотропных процессов на поляризацию излучения. Так как Рг является определенной функцией напряженности поля, то вклад поля в поляризацию линии легко вычислить.

Поляризационные тензоры, определяющие поляризационные и угловые характеристики излучения, как следует из кинетического уравнения, являются функциями анизотропных параметров плазмы. Это дает возможность сформулировать обратную спектроскопическую задачу определения параметров плазмы из измерений поляризационных характеристик излучения. При этом выбор представления поляризационных тензоров обладает преимуществами, по сравнению с представлением матрицы плотности. Формализм поляризационных тензоров дает возможность изучать поляризацию штарковских состояний из измерений интегральных по контуру интенсивностей. Кроме того выражение интенсивности линии через поляризационные тензоры в электрическом поле, позволяет выделить вклад электрического поля и тензоры, "отвечающие" за этот вклад. В таком случае наряду с диагностикой заселенностей штарковских состояний, становится возможным проводить диагностику распределения электрического поля, что имеет важное значение в физике плазмы.

В отличие от изолированного случая в электрическом поле число переходов, начинаюнихся с одного и того же уровня, увеличивается из-за появления дипольно-запреиенных переходов и переходов смешанной четности, что позволяет увеличить набор диагностических линий.

Таким образом, увеличение числа диагностических линий и увеличение интервала в изменении рангов поляризационных тензоров обусловливает преимущество поляризационной спектроскопии штарковских состояний по сравнению со спектроскопией состояний изолированных атомов.

В данной главе излагаются методы поляризационной диагностики

заселенностей штарковских состояний, распределения электрического поля в плазме и функции распределения электронов.

Методы основаны на вычислении р'*'из измерений степени линейной поляризации излучения линий на запрещенных и разрешенных переходах, начинавшихся о одного и того же уровня.

Определение заселенностей штарковских компонент основано на связи поляризационных тензоров с элементами матрицы плотности Сем. ф. С15)). Так как поляризационные тензоры являются известными функциями напряженности поля, то для нахождения распределения, электрического поля и заселенностей штарковских состояний достаточно одной системы уравнений.

Метод нахождения функции распределения электронов основан на том, что поляризационные тензоры, определенные из измерений, являются функциями тех анизотропных процессов в плазме, которые приводят к поляризации состояний.

В данном случае поляризационные моменты р'*' связаны с процессами возбуждения состояний атомов и пропорциональны моментам

функции распределения электронов.

<р<1с)> =. £-1)4 ^ —- Г ¿V V2 /(к,Си), С17)

4 С2к+1) 0 "ч

где <- поляризационный тензор в лабораторной системе координат, определяемый из измерений; р'^'Си) - поляризационный тензор в столкновительной системе координат, так называемый динамический тензор.

Ограничения существующих методов поляризационной диагностики моментов функции распределения связаны с тем, что измерения линейной степени поляризации излучения позволяют находить только

(

/'0> и /<г). В предлагаемом методе такие измерения даст возможность находить моменты функции распределения четных и нечетных рангов. Динамический тензор легко вычислить, если перейти от лабораторной системы координат, связанной с направление поля в столкновительную систему координат, задаеаемуп направлением импульса налетающих электронов. Представление функции распределения в параметрическом виде позволяет проинтегрировать выражение в правой части формулы С17) и составить систему уравнений для нахождения этих параметров.

В пятой главе рассмотрено применение методов поляризационной спектроскопии штарковских состояний к задачам диагностики плазменно- пучковых разрядов.

Выбор объекта исследования обусловлен тем, что плазма газового разряда пучкового типа характеризуется наличием анизотропных столкновительных механизмов накачки атомных состояний пучком убе- . гагааих электронов и анизотропной релаксацией состояний при столкновении с ионами, атомам;! и медленными электронами. Наличие снль-ноп электрического поля в разрядном промежутке приводит к дополнительной поляризации состояний атома. Такое обилие анизотропных механизмов поляризации состояний атомов требует корректного теоретического описания процессов; происходящих в плазме. С другой' стороны поляризационная диагностика излучения плазмы разряда пучкового типа служит хорошей проверкой теоретических методов.

Измерение излучательных характеристик анизотропной плазмы таких разрядов требует разработки" специальных методов регистрации оптических сигналов, которые удовлетворяет следуваим требования),«: -высокого временного разрешения в' наносекундном масштабе;

-высокой скорости накопления и обработки данных; -большого динамического дипазона в интенсивности сигнала; -высокой чувствительности в измерении;

-большого статистического накопления сигнала; -автоматизации в регистрации и обработке сигналов; -специальных мер защиты от высоковольтных помех. В связи с этим был создан высокоскоростной, автоматизированный спектрополяриметрический комплекс, схема которого приведена на рис.5..

вели монохроматора работает в

режиме счета фотонов. Накопление импульсов производится автоматическим высокоскоростным модулем счета фотонов с буферной памятью, расположенным в крейте "КАМАК" (5). ЭВМ ДВК-3 (7), сопряженная с измерительным блоком, обрабатывает импульсы и управляет шаговым двигателем монохроматора (6) и Процессом измерения с помощью программ: . ДВК-3 связана скоростным каналом связи о ЭВМ "Электроника" МС-0109, которая предназначена для обработки экспериментальных .данных с помощью пакета программ корреляционного и регрессионного анализа и проведения расчетов параметров плазмы, атомных констант и сечений столкновительных процессов с использованием методов поляризационной спектроскопии и проблемно-ориентированного пакета

Излучение от исследуемого ис точника плазмы (1) фокусируется с помощью линзы (8) на входной щели монохроматора МДР-23У (3), перед которой установлен поляроид (2). ФЭУ С4),установленный на выходной

Рис.5. Блок-схема спект-рополяриметр'а.

программ.'

Комплекс имеет следующие параметры: Скорость обработки импульсов - до 10 кГц; дискретизация сигнала по времени,- 25 пс; количество временных ячеек буферной памяти - 258; емкость буферной памяти 2*®.

Калибровка поляризационного фона установки проводилась на измерении излучения "Банд"- лампы.

Параметры исследуемого разряда изменялись в следующих интервалах: давление газа Р - 8-30 Тор; длина ускоряющего промежутка d - 0.9 -1.2 мм; амплитуда напряжения на ускоряющем зазора Ug = '3-5 kB; частота следования импульсов / = 6-8 кГц; длительность импульса напряжения т = 2-4 икС.

В. качестве рабочего газа был выбран гелий. Такой выбор обусловлен наличием в литературе надежных данных по радиационным и столкнозительным константам; хорошей точностью теоретических методов расчета волновых функций возбужденных состояний; стабильностью параметров разряда и возможностью получать боль'лие перенапряжения на ускоряющем зазоре; простотой спектра, позволяющей вы- . бор надежных диагностических лилий. Эти обстоятельстза способствовали повышению качества в проверке методов поляризационной спектроскопии.

В качестве диагностических линий были выбраны линии, соот-ветствуюпше синглетнкм переходам с уровней конфигурация 41 и 51.

Были проведены экспериментальные исследования энергетических характеристик электронов, интегральных и поляризационных характеристик излучения плазмы, в результате которых было установлено, что плазма разряда с указанными параметрами обладает ярко-вкра-

- - 32

ценными пучковыми свойствами. Эти результаты подтвердились расчетами функции распределения, выполненными методом статистического моделирования.

Распределение электрического поля в ускоряющем зазоре вычислялось методом поляризационной спектроскопии в различных условиях разряда и в большинстве случаев соответствовало линейному закону распределения-Г(х) = Го(1 - х/<£).

Для вычисления функции распределения ее параметрическое представление задавалось в следующем виде:

/Сv) = N [expCCv - vd)2/ и*) + у d(v - vB)],

(18)

где vd, v - дрейфовая и наивероятная скорости медленных электронов; у, vb~ доля и скорость электронов пучка; Н - нормировочный фактор. Параметры разряда "в данном случае были следующие: d-0.9 mm, Uo= 3.5 кВ, т=4 мкС, Р=24 Тор. Значения напряженности поля, заселенностей штарковских состояний и функции распределения определялись для момента 'времени 1=1 мкС, соответствующего, максимуму интенсивности в излучении диагностических линий и в трех точках (х) ускоряющего зазора.Результаты вычисления напряженности поля приведены в таблице 2.

Как видно из таблицы распределение поля близко к линейному закон; . Точность вычислений контролировалась'сравнением результатов расчета с данными из измерений расщеплений уровней в поле.

Таблица 2.

Зависимость напряженности электрического поля Fix)

X, мм 0.2 0.4 - 0.6

F, кВ-'см 20+1 12+1 6+0.8

Характерная картина расщепления линий иллюстрируется рис.6, где представлены экспериментальные данные по относительным интенсив-ностям линий с параллельной и перпендикулярной поляризациями, для переходов 41 0 - 21 Р и 41 Г - 21 Р. Хорошо видно уменьшение расщепления линий и относительной интенсивности дипольно-запрещенного перехода, отражающее уменьшение напряженности поля.

Значения параметров функции распределения, полученные из системы уравнений для данного набора диагностических линий приведены в таблице 3.

Рис.б. Зависимость интенсивности излучения с перпендикулярно.' С-1-) и параллельной СИЗ поляризациями от длины волны для переходов 4'Г - 21 Р (а) и 4'Д - 2'Р (б) на различных расстояниях (х) от катода. 1- 0.2 мм; 2-0.4 мм; 3-0.6 мм.

Таблица 3. '

Значения параметров для функции распределения электронов

Пара-' метры XI х2 ;<3

Р, 0.30 . 0.29 0.09 •

Рг 0.90 0.92 0.85

, Г 174- 71 20

\ 103 116 123

Здесь р1 = (и^/и^); рг= (), где = V г&е/т. - скорость электрона, соответствующая порогу возбуждения; иь~ (иь/т;1 )2.

Анализ этих параметров, показывает, что температура медленных электронов практически не изменяется, в то время как , дрейфовая скорость и доля пучковых электронов уменьшаются с ростом х.

Исследования параметров плазмы высоковольтных плаэменно-пуч-ковых разрядов методами поляризационной спектроскопии проведены впервые. Они показали эффективность этих методов и их информативность в диагностике плазмы с анизотропными характеристиками.

В заключении (формулированы основные результаты и выводы.

1. Проведено теоретическое исследование влияния электрического поля на излучение атома. Получены квантовомеханические форт мулы для вероятности радиационного перехода в электрическом поле. Проведен анализ влияния поля на наиболее вакные в оптической области спектра переходы, связанные с изменением электрического, магнитного дипольных и электрического квадрупольного моментов атома. Доказано, что в электрическом поле происходит перераспределение интенсивности излучения по спектру вследствие появления интенсивных дипольно-залрещенных переходов и переходов смешанной четности.

Выполнены теоретические расчеты вероятностей мультиполь-ных переходов для атомов гелия и ксенона в интервале напряженно-стей поля 0-100 кВ/см. Показано, что для ряда- переходов коэффициенты анизотропии дцпольного излучения достигают своих предельных значения. Результаты расчетов вероятностей смешанных переходов типа СЕ1х£2) доказывают, что вклад интерференции в дипольное из-

лучение 1а указанном интервале напряженностей поля может составлять десятки процентов.

3. Проведено теоретическое исследование влияния электрического поля на электрон-атомные столкновительные процессы. Кванто-вомеханический анализ механизма рассеяния электрона на атоме показал, что основной вклад в изменение амплитуды рассеяния вносит поляризация состояний атома в электрическом поле и искажение движения электрона потенциалом наведенного полем дипольного момента атома. Учет этих изменений в уравнении движения позволяет выделить амплитуду рассеяния,-которая пропорциональна матричному элементу оператора рассеяния в базисе итарковских функций и фактору искажения, отражающему изменение кинетических свойств электрона.

4.. Проведены расчеты факторов искажения амплитуд возбуждения, уровней гелия электронами в интервале напряженностей поля 0-60 кВ/сы и энергий налетающего электрона < 50 эЗ, Установлено, что в данных интервалах параметров величина факторов составляет десятки процентов.

5. Проведены расчеты дифференциальных и интегральных сечений . возбуждения и ионизации гелия электронам!. Результаты расчетов сравнивались с данными экспериментов и других расчетов. Показано, что наши данные хорошо согласуются с экспериментом и дают более надежные результата в области пороговых энергий, чем метод Борна.

6. Разработан математический аппарат для описания поляризации состояний и излучения атомов в электрическом поле, основанный на поляризационных моментах штарковских'состояний. Показано, что в отличие от изолированных атомов поляризационные моменты штарковских состояний зависят от напряженности электрического поля, а

вид этой зависимости определяется коэффициентами разложения волновых функций состояний атома в поле по базису изолированных состояний. Получено кинетическое уравнение для поляризационных моментов, которое определяет их эволюцию в результате действия анизотропных механизмов, происходящих в электрическом поле.

7. Получена формула для интенсивности излучения атомов в электрическом поле, с использованием формализма поляризационных моментов. Показано, что в отличие от излучения изолированных атомов, интенсивность излучения штарковских состояний зависит как от диагональных по J поляризационных тензоров, наличие которых определяется анизотропными процессами, так и недиагональных по J тензоров, определяющих вклад поля.

Проанализированы угловые и поляризационные характеристики излучения в зависимости от симметрии процессов заселения штарковских состояний. Показано, что при изотропном заселении штарковских состояний, поляризация и угловое распределение излучения определяются только электрическим полем.

8. Разработаны основы поляризационной спектроскопии штарковских состояний. Показано, что увеличение интервала ь изменении рангов поляризационных тензоров, определяемых из измерений поляризационных характеристик, а также появление дополнительных переходов в спектре излучения расширяют возможности поляризационной спектроскопии атомов в электрическом поле по сравнению с методами поляризационной спектроскопии изолированных атомов.

' Сформулирована задача поляризационной диагностики плазмы в электрическом поле, на основании измерений степени линейной поляризации излучения итарковских состояний на дипольно-разрешенных и

дипольно-залрещенных переходах. Проанализированы возможности поляризационной спектроскопии в диагностике плазмы газовых разрядов. В связи с этим проведены оценки минимальных погрешностей в измерении степени поляризации излучения для получения корректных результатов при определении параметров плазмы.

9. Предложен метод поляризационной диагностики заселеннос-тей штарковских состояний и распределения электрического поля в плазме, основанный на зависимости поляризационных моментов, опре-. деляющих угловые и поляризационные характеристики излучения, от напряженности поля.

10. Предложен метод поляризационной диагностики функции распределения электронов в электрическом поле, основанный на зависимости поляризационных тензоров от моментов функции распределения. Показано, что в данном методе достаточно измерений степени линейт ной поляризации излучения для определения моментов функции распределения, тогда как в аналогичном методе, основанном на измерении поляризационных характеристик излучения изолированных состоя-ни;'. такие данные позволяют вычислить лишь четные моменты функции , распределения.

И. Разработан и создан автоматизированный спектрополяри-метрический комплекс для измерения поляризационных характеристик излучения плазмы, обладающий уникальными характеристиками.

12. Проведены экспериментальные исследования излучения пла-зменно-пучковнх разрядов. Впервые, методами поляризационной спектроскопии определены заселенности штарковских состояний, распределение электрического поля, функции распределения электронов в ускоряющем зазоре высоковольтного плазменно-пучкового разряда в гелии.

Основные результаты диссертации изложены в следующих публикациях

1. Демкин В. П. Анизотропия излучения атомов в электрическом Поле//Изв. ВУЗов СССР. -1980. -N.12. -С. 90-92,

2. Горчаков Л. В., Демхин В. П., Муравьев И. И. , Янчарина А. М. Излучение атомов инертных газов в электрическом поле. -Томск: И»д-во ТГУ, 1984. -104 с.

3. Демхин В. П. Влияние электрического поля на угловые и поляризационные свойства излучения//0пт. и спектр. -1986. -Т.61.

' -В. 5. -С. 1048-1032.

4. Деыкин В. П. Интерференция мультипольных переходов атомов в электрическом поле// Опт. и спектр. -1988. -Т. 61. -В.6. -С.1167--1170.

5. Демкин В. П., Купчинский Н.Л., Ревинская О.Г, Угловое распределение вероятностей радиационных переходов с возбужденных штарковских состояний атома гелия. // Опт. и спектр. -1990. -Т. 68. -В. 6. -С. 1237-1240.

6. Демкин В. П. Генеалогия атомных состояний в стационарной теории возмущений//Известия ВУЗов СССР. Физика. -1981. -К.4. -С. 67-70.

7. Демкин В, П. Анизотропия излучения спектральных линий на запрещенных переходах с высоковозбужденных состояний атома ксенона//Всесоюзная конф. по теории атомов и атомных спектров. Тез. докл.-Тбилиси, 1981. -С. 60. /

8. Демкин В. П. Излучение атома ксенона в электрическом поле// Всесоюзная конф. по теории атомов и атомных спектров. Тез. докл.

" Ужгород, 1985. -С. 176.

9. Демкин В. П. Интерференция электрических дипольных и квадру-полъных переходов атома гелия в электрическом поле//Тезисы докл.

XX Всес. съезда по спектроскопии. -Киев, 1983. -Ч. 1. -С. 107,

10. Демкин- В. П. Анизотропия магнитного дипольного излучения атомов в электрическом поле//Инверсная заселенность и генерация на переходах в атомах и молекулах. Тезисы докладов Всео. конф. -Томск, 1983, -4.1. -С. 203-204.

11. Демкин В. П. Неупругие столкновения электронов с атомами в электрическом поле//Известия ВУЗов. Физика. -1989. -N. 9. -С. 10-13.

12. Демкин В. П. Возбуждение атомов электронами в электрическом поле.//Опт. и спектр. -1992. -Т.73. -В. 8. -С.82-64.

13. Демкин В. П. , . Корвкина Е. В. р Пэчерицын А. А, Учет влияния Электрического поля на кинетику неупругих столкновения электронов с атомами гелия//Опт. и спектр. -1993. -Т. 74. -В. 3. -С. 824 -827.

14. Демкин В. П. Влияние электрического поля на ионизации атомов электронами//ЖЭТФ . -1993. -Т. 104. В.4(10), С. 3280-3286. -

15. Демкин В.П., Пэчерицын A.A. Расчет дифференциальных сечений возбуждения и ионизации атома гелия электронама//Известия ВУЗов. Физика. -1994. -N.12. -С. 48-57.

16. Демкин В. П. Формализм поляризационных моментов для описания излучения атомов в электрическом поло//0пт. и спектр. -1991. -Т. 71. -В.З. -С. 389-394.

17. Демкин В.П. Кинетическое уравнение для поляризационных моментов в электрическом поле//0пт. и спектр. И994. -Т. 76. -Т. 5. -С.715-716.

18. Демкин В. П. Поляризационные характеристики излучения атомов в электрическом поле при возбуждении электронным пучком//Вссс, конф. по теории атомов и ат. спектров. Тез. дохл. Томск. -1939. -С. 82. 1

19. Demkin V., Kupehinsky. N., Huravjev I. Electric field influence on the polarization on atomic states. // Europh. Conf. 23rd EGAS. Poland. -Torun. -1991. -Vol. 1SD. -P.148.

20. Demkin V.The radiation and collision processes in electrical field.//Fourth Europh. Conf, on At. and'Mo 1. Phys, -Riga. -1992. -Part I. -P. 108.

21. Демкин В.П. , Ревииская О.Г. Поляризационная спектроскопия штарковских соатояний//Тез. докл. Всес. семинара по ат. спектр. Ростов-Великий. -1990. -C.S.

22. Демкин В. П., Купчинский Н. Л., [Муравьев и. и. ) 0 механизме поляризации состояний атома гелия при возбуждении электронным пучком в электрическом поле//Физика плазмы. -1992. -Т.18. -Вып.10.-С.1352-1357.

23. Демкин В.П., Мельничук С,В., Iмуравьев и.и. 1 Поляризационная диагностика излучения плазмы ■ гелия в разряде пучкового типа//Оптика атмосферы и океана. -1993. -Т. 6. -К. 3. -С. 233-257.

24. Демкин В.П., Королев Б.Вд., Мельничук С,В. Поляризационная диагностика плазма в электрическом поле//Известия ВУЗов. Физика. -1995. -N.1. -С. 26-33.

25. Демкин В.П., Казанцев С.А. Спектрополярииетрическое определение электрического поля в плазме (обзор)//Опт. и спектр. -1995. -Т. 78. -N3. -С. 201-217.

25. - Демкин В.П. Определение электрического поля.в плазме методом поляризационной спектроскопии//Тез. докл. III семинара по ат. спектроскопии. Черноголовка. -1992. -С. 85.

27. Демкин В.П. , Королев Б.В., Мельничук С.В. Расчет функции распределения электронов в сильных электрических полях// Физика плазмы. -1995. -Т. 21. -N. 1. -С. 81-84.

■ Заказ 457. Тираж 100 экз.

РИС; ТГУ , Тчмск, 29, Никитина,4.